МАГНЕТИЗМ И ОСНОВЫ МЕССБАУЭРОВСКОЙ СПЕКТРОСКОПИИ

Соболев А.В., Пресняков И.А.

3. Сверхтонкие взаимодействия

3.6. Магнитная сверхтонкая структура мессбауэровских спектров

Как было отмечено в предыдущем параграфе, взаимодействие ядра с магнитным полем приводит к расщеплению ядерного уровня со спином I на (2I + 1) невырожденных зеемановских подуровней, расстояние между которыми равно ΔE_M. Если величина зеемановского расщепления превышает ширину мессбауэровской линии (2Г), в мессбауэровском спектре будет наблюдаться магнитная сверхтонкая структура, компоненты которой соответствуют γ-переходам между зеемановскими подуровнями возбужденного (I_в) и основного (I_о) состояний ядра. Число компонент в результирующем спектре будет равно числу соответствующих переходов, разрешенных правилами отбора по магнитному квантовому числу:

Δm_I = 0, ±1,    (68)

где Δm_I ≡ (m_I^В - m_I^О) – разница значений магнитных квантовых чисел ядра в возбужденном (m_I^В) и основном (m_I^О) состояниях.

Ранее было отмечено, что исследуемым веществом может быть как источник γ-излучения, так и резонансный поглотитель. В дальнейшем для определенности будем полагать, что магнитное сверхтонкое взаимодействие исследуется в поглотителе, а линия испускания источника представляет собой одиночную линию без сверхтонкой структуры (eq = 0; H_ст = 0). В этом случае каждый поглощенный исследуемым веществом γ-квант соответствует определенному переходу с некоторого магнитного подуровня основного состояния ядра на подуровень возбужденного состояния.

В качестве примера рассмотрим случай γ-перехода между ядерными состояниями с I_В = 3/2 (g_В > 0) и I_О = 1/2 (g_О < 0), расщепленными под действием магнитного сверхтонкого поля (g_В и g_О – ядерные g-факторы для возбужденного и основного состояний, соответственно). Данный случай соответствует одному из наиболее популярных мессбауэровских изотопов ⁵⁷Fe. Схема зеемановских подуровней и разрешенные правилами отбора (68) переходы между этими подуровнями показаны на рисунке (рис. 39). Поскольку магнитное сверхтонкое расщепление симметрично относительно энергии нерасщепленного уровня, оно не приводит к смещению центра мессбауэровского спектра. Если энергию нерасщепленной мессбауэровской линии принять за начало отсчета, для энергий отдельных компонент магнитной сверхтонкой структуры находим:

E(m_I^В, m_I^О) = E_M(m_I^В) - E_M(m_I^О) = (g_Om_I^О - g_Bm_I^В)β_ЯH.    (69)

Рис. 39. Магнитное расщепление ядерных уровней и разрешенные энергетические переходы для изотопа ⁵⁷Fe.

С помощью выражения (69) можно рассчитать положения компонент зеемановской сверхтонкой структуры (рис. 40) для разных значений g-факторов основного (g_О) и возбужденного (g_В) состояний, а также величину сверхтонкого магнитного поля (Н_ст). Можно показать (см. задачу 2), что расстояния между компонентами (в единицах скорости или в энергетических единицах) определяется произведениями g_ОH_ст и g_ВH_ст. Таким образом, зная для данного мессбауэровского нуклида значения g_О и g_В, можно по положению компонент зеемановской структуры определить величину сверхтонкого магнитного поля.

Рис. 40. Мессбауэровские спектры (зеемановские секстеты) изотопов ⁵⁷Fe и ¹¹⁹Sn при наличии магнитного дипольного взаимодействия.

В завершении этого параграфа отметим, что компоненты магнитной зеемановской структуры всегда располагаются эквидистантно по отношению друг к другу: Δv₁₂ = Δv₂₃ = Δv₄₅ = Δv₅₆ (рис. 40). При этом отношение (k) расстояний между крайними (Δv₁₆) и внутренними (Δv₃₄) компонентами будет определяться только лишь типом мессбауэровского изотопа, точнее его g-факторами основного и возбужденного состояний:

k = Δv₁₆/Δv₃₄ = (3|g_В| + |g_O|)/(|g_O| - |g_В|).    (70)

Воспользовавшись этим выражением, а также приведенными в таблице 1 значениями g-факторов, можно показать, что для нуклидов ⁵⁷Fe: k = 6.33 и ¹¹⁹Sn: k = 2.01. В соответствие с этими значениями мессбауэровские спектры изотопов ⁵⁷Fe и ¹¹⁹Sn имеют характерные особенности: в случае зеемановского секстета ядер ¹¹⁹Sn внутренние линии (v_3,4) значительно более разнесены друг от друга по сравнением со случаем зеемановской структуры ядер ⁵⁷Fe, для которой все шесть компонент располагаются практически эквидистантно во всем диапазоне скоростей от {–v₁ до +v₆} (рис. 40).

3. Сверхтонкие взаимодействия.

3.7. Интенсивность переходов между зеемановскими подуровнями

Данная публикация подготовлена по материалам учебных пособий: 

Соболев А.В., Пресняков И.А. Магнетизм и основы мессбауэровской спектроскопии. Часть I. Природа эффекта Мессбауэра. Электрические сверхтонкие взаимодействия. Учебное пособие. — Отдел печати Химического факультета МГУ Москва, 2011. — С. 45.

Соболев А.В., Пресняков И.А. Магнетизм и основы мессбауэровской спектроскопии. Часть II. Магнитные характеристики ультрамалых частиц. Магнитные сверхтонкие взаимодействия. — Отдел печати Химического факультета МГУ Москва, 2014. — С. 43.